引　言

近场光学是一门探索光在纳米尺度与物质相互作用的前沿学科^[1]，近场区域内会产生不同于远场标量衍射理论的诸多奇异物理现象，例如面外光场分量的产生、自旋轨道耦合等现象^[2-3]。如何将这些奇异的近场光学现象通过实验设施精确表征使其有利于揭示近场光学现象背后的机理，是该领域的研究关键之一。然而，近场光场较强的束缚性以及复杂的矢量性，使得近场光场表征技术成为该领域的挑战之一。

目前已有的典型技术是近场扫描光学显微镜（near-field scanning optical microscopy, NSOM），它利用精细的近场探针深入到近场区域，收集近场光信号。NSOM的近场探针一般分为孔径式和散射式两类^[4-5]。一种是孔径式近场扫描显微镜，如图1（a）所示，通过在探针上打一个小孔用于传递或接收光信号，这个小孔的大小一般为100～250 nm^[6]，通过控制单快重离子打孔的加工方法有望将孔径尺寸减小到10~20 nm^[7]，减小孔径的尺寸能达到更高的分辨率，但同时光通量会被牺牲，使成像信噪比降低，所以孔径的尺寸也不宜过小。另一种是散射式近场扫描探针，如图1（b）所示，将尖锐的顶端探入到物体表面的近场区域，在远场收集来自尖端的散射光^{[4, 8]}。以这两者为基础衍生出的新型近场探针，可对多种电、磁场分量进行表征^{[5, 9-11]}。

如图2（a）所示，将孔径做成空心金字塔形状的扫描近场探针，在与纳米样品耦合时诱导有效的磁偶极子在面内磁场最大值处激发表面等离子体共振，再通过探针传输的光强发生的变化用于映射面内磁场的分布^[12]。图2（b）上图所示的是面内圆对称的传统孔径探头，面内电场分量可以在此光纤中形成导波模式传输到光纤另一端的探测器中，通过后续的偏振分束装置和参考臂干涉装置实现面内电场分量（x和y方向）及其相位的表征。面外磁场会在金属包层中形成面内的环形电流，但是不能形成光纤中的导波模式，无法传输到光纤另一端的探测器中。如图2（b）下图所示，使用聚焦离子束在侧面（y轴）做40 nm开口的探头，破坏了探针的面内对称性。在面外磁场作用时，本应产生的环形电流会在开口处形成振荡电荷分布，从而形成x方向的面内电场，进入光纤并从相应偏振通道检出，此时不影响y方向电场。所以，这种破坏面内对称性的探针可以同时测量一个方向的面内电场和面外磁场^[13]。

散射式近场扫描探针的顶端制作成尖细的形状，有利于提高散射效率，产生强烈的局部场增强效应。如图3（a）所示，一种由银纳米线（AgNW）构成的散射式探针^[14]，在尖端处通过聚焦离子束加工制成高深宽比的锥形结构，尖端的尺寸为纳米级。该结构可将光束聚焦到探针顶端，从而实现近场照明。通过该技术对钨−卤素灯的宽光谱光聚焦，实现了对单壁碳纳米管的纵向和横向光学电子跃迁的检测。如图3（b）所示，原子力显微镜（AFM）可结合红外（IR）光谱技术，探针作为红外光波导，可将红外光场聚焦且限制到纳米尺寸的点上^[15]。将该探针接近样品表面时，尖端产生的局域场被样品散射，通过检测散射波的振幅和相位，获得样品的纳米尺度红外响应。

综上，近场扫描光学显微镜技术的发展在一定程度上解决了束缚性问题，但是克服近场光场复杂的矢量性，需设计具有独特结构的近场探针，这类探针的制造依赖于复杂先进的半导体制造工艺，成本较高。本文主要介绍本课题组近年来开发的利用纳米颗粒作为近场探针的近场表征技术，该技术以米氏散射理论为基础，根据纳米颗粒圆对称的特性，通过对颗粒材质、尺寸的设计，对各种电磁分量，包括面内、面外的光频电场、磁场等进行精细表征。对这些分量的检测可实现对近场区域内自旋分量、轨道自旋耦合、光学拓扑结构等精确的表征。此外，纳米颗粒作为近场探针具有造价低廉，控制系统简单的优势，为揭示近场光学机理提供了一种高效的表征手段。

1 纳米颗粒对表面等离激元的表征

表面等离激元（surface plasmon polariton, SPP）是一类典型的近场光场^[16-21]，图4展示了由纳米颗粒作为近场探针探测金属表面等离激元的光路示意图^[22]。激光经高数值孔径（NA）油浸物镜紧聚焦在金属薄膜表面，入射光在特定的角度耦合进金属波导，导致金属和空气界面的表面自由电子集体震荡，激发表面等离激元。SPP光场在金属表面传播的过程中，被放置于金属薄膜表面的纳米颗粒散射，利用收集物镜在远场收集散射信号，通过纳米位移台扫描，最终实现对SPP光场分布的成像。

纳米颗粒制备简单、产量大、成本低廉。图4所示扫描系统也不需要复杂的控制技术，具有系统简单，成本低廉的优势。用纳米颗粒取代前面提到的金属尖端作为近场探针，可以充分利用纳米颗粒的圆对称性，以及不同材料的颗粒对光场的不同响应，实现对SPP光场多种分量的表征，具有多参量表征的优势。本文将依次介绍电场，磁场的面内、面外分量的探测。

1.1 聚苯乙烯纳米颗粒对SPP面内电场分量的表征

如图5（a）所示，聚苯乙烯（PS）介质颗粒折射率为1.58，在SPP近场光场中被一定程度地极化，产生的散射光辐射到远场被收集。图5（b）和（c）分别展示了电场面内（横向，x、y方向）和面外（纵向，z方向）分量的辐射方向，其中面内分量的辐射方向主要集中在小角度区域，而面外分量的辐射方向主要集中在大角度区域。合理地选择收集物镜的NA决定了收集的电场分量及其效率。由于面内场较弱，为了补偿横纵场的幅度差异，需提高面内场与面外场的收集效率比，通过计算当NA从0.1到1逐次增加时面内场与面外场的收集效率比，如图5（d）所示，其中的虚线表示NA为0.7时的情况。图5（e）为虚线的详细信息，当NA为0.7时，选择直径为300 nm的PS颗粒可以使收集效率比达到两个数量级以上^[23]。

如图6（a）~（d）所示，用直径为97，201，320 和397 nm的PS纳米颗粒扫描得到面内场分布，并与图6（e）~（f）理论计算的面外场及面内场进行对比。因SPP光场以面外电场为主，比面内场强度高约一个数量级，在颗粒直径为97 nm时探测结果更接近面外场，在直径320 nm时颗粒便可以映射较弱的面内场。当NA为0.7且PS颗粒直径为320 nm，收集效率比足以补偿横纵场的幅度差异，减少面外场的影响，实现对SPP中弱面内场的表征。

1.2 金属纳米颗粒对SPP电场面外分量的表征

当颗粒与薄膜的间距为纳米量级时，金属纳米颗粒上的局域表面等离激元与在金属膜上传播的传导表面等离激元共振耦合，在两者之间的缝隙处，电磁场会局域增强两个数量级以上，最高可达10^11[24-25]。图7（b）展示了金属颗粒和金属膜之间的间隙模式，该模式的局域增强效果与偏振方向紧密相关，其中面外电场分量可以在颗粒和金属表面纵向聚集大量正负电荷，从而激发强烈的局域电场，局域增强效果显著。相反，面内电场无法激发出强烈的局域增强效果^[26]。

利用间隙模式的局域增强效应，使用银纳米颗粒作为近场探针，可以探测4-MBA分子的表面增强拉曼散射（surface enhanced Raman scattering, SERS）信号，并描绘出近场SPP光场的面外电场分量。图8（a1）~（a3）证明银纳米颗粒可以用于SPP面外电场分量（E_z）的表征。图8（b1）~（b3）分别对应用线偏振高斯光（linearly polarized Gaussian beam, LPGB）、圆偏振光（circularly polarized beam, CPB）和拓扑荷数为1的线偏振涡旋光（linearly polarized optical-vortex beam, LPVB）激发的SPP光场。图8（c）为RPB面外电场横截面强度的测量与理论计算对比图，其中FWHM为该聚焦场的半高宽，优于标量衍射理论计算的半高宽，显示径向偏振光场聚焦的优越性。如图8（d）所示，在膜上任意抽取了50个颗粒的半高宽的测量统计，可确定此方法对面外电场的测量具有较高的可重复性。图8（b2）展示了入射圆偏振光所携带的自旋角动量在紧聚焦之后转化为轨道角动量，SPP光场E_z呈现出中空的环形分布。这展示出基于纳米颗粒的近场表征技术可以对发生在近场条件下的自旋−轨道耦合效应进行精确表征。

1.3 硅纳米颗粒对SPP磁场面外分量的表征

由于带电粒子的移动速度一般远低于光速，所以多数传统材料对磁场的响应比对电场的响应要弱得多，这导致磁响应难以提取。硅（Si）是一种高折射率介质材料，对光频磁场也有较强的共振响应，其最低阶的共振即为磁偶极共振^[27]。通过合理设计硅纳米颗粒尺寸，从而让其磁偶极共振峰达到所有激光器的波长。图9（b）为利用米散射理论计算直径为160 nm的硅颗粒的共振光谱。激发光波长为633 nm时，面外磁场分量激发的面外纵向取向的磁偶极共振模式如图9（c）~（d）所示，同时，面内磁场分量极化的面内横向取向的磁偶极模式如图9（e）~（f）所示。磁偶极共振对应磁场分量聚集在中心的强度，如图9（c）~（e）；也对应颗粒内形成的环形电流，如图9（d）~（f）。

如2.1节所述，偶极辐射具有较强的方向性。图10展示了偶极辐射在金属−介质波导结构（metal-dielectric waveguide, MDW）表面的方向性辐射，其中纵向磁偶极辐射集中在较大角度区域，如图10（a）所示；横向磁偶极辐射在物镜边缘，如图10（b）所示；横向电偶极共振集中在小角度中心区域，如图10（c）所示。那么，利用NA为0.9的物镜则可以挡住横向磁偶极共振的散射光，并在后焦面安装等效NA为0.4空间掩膜则可以过滤横向电偶极共振的散射光，从而提取出较纯净的纵向磁偶极共振信号^[27]。

1.4 球壳结构纳米颗粒对磁场面内分量的表征

图9（b）显示硅纳米颗粒在磁偶极共振时仍有较强的电偶极共振影响，会严重降低磁场检测的信噪比^[28]。从图11（b）中尺寸为160 nm的纯硅纳米颗粒的共振光谱可见，电偶极子（红线）和磁偶极子（蓝线）模式之间的光谱重叠导致无法实现纯磁场分量的探测。近年来物理学领域开展的关于anapole模式的研究为此提供了一个解决思路^[29]。利用环形偶极子与电偶极子在远场辐射完全相同的特点，在颗粒内部构造振动幅度相等、振动相位相反的anapole共振模式，以达到无电偶极辐射的要求。具体到本课题，利用球壳结构纳米颗粒来实现可见光频段的anapole模式共振。银核的半径固定在100 nm，图11（c）~（d）分别为不同硅壳厚度的电、磁分量散射光谱，显示不同硅壳厚度的散射光谱，其中白色虚线对应25 nm的硅壳厚度，并在图11（e）中展示了多极子分解的振动模式，当入射光为633 nm时（绿色标识的波长范围内），磁偶极子共振峰的位置刚好和anapole模式重合，此时几乎没有电场响应，并伴随较强烈的磁偶极共振。图11（e）显示了anapole共振模式，即电偶极子和环形偶极子模式振荡幅值相等，相位相反，导致干涉相消。以上在理论上证明了球壳结构颗粒设计可以用于光频磁场的探测，且能完全避免电场散射的干扰。

图12（a）~（c）是用此球壳结构纳米颗粒扫描角向偏振（AP）、圆偏振（CP）以及线偏振（LP）光束激发下的近场光场强度分布，与图12（d）~（f）显示的面内磁场分量的计算结果，证明此方法对近场光场的面内磁场分量有非常精确的表征能力。

以上介绍了通过纳米颗粒材料的选择、构型和尺寸的设计，可以选择性地对近场光场不同分量进行精确表征，为近场光学领域提供了一种高效的研究手段。

2 表面等离激元耦合发射对紧聚焦光场的表征

在弱聚焦情况下，光是横波，其偏振方向垂直于传播方向。然而当光通过特殊透镜（如高数值孔径物镜等）紧聚焦时，会发生大角度偏折，产生面外偏振。需要指出的是，这种面外偏振、以及轨道自旋耦合等特殊现象仅发生在焦点附近，这与界面处激发的近场光场特性非常相似。下文将使用纳米颗粒−波导联合结构对紧聚焦光束进行表征。如图13所示，激光被高数值孔径物镜紧聚焦，纳米颗粒−波导结构膜作为探针放置于紧聚焦焦点附近，纳米颗粒散射聚焦光场，其中与波导结构波矢匹配的光被耦合进波导结构后再次从油浸物镜一端发射出来，在这一端的远场收集。通过纳米颗粒−波导结构的扫描，得到紧聚焦光场分布。在以上过程中，因其中波导结构以SPP金属波导为主，所以被称为表面等离激元耦合发射（surface plasmon-coupled emission，SPCE）^[30]。

2.1 金属颗粒对紧聚焦光场的表征

由于银、金纳米颗粒对聚焦场的共振响应不同，在聚焦光束下扫描时会产生不一样的映射。如图14（b）~（c）所示，从两种颗粒–银膜结构的共振光谱计算结果可见，当入射光为532 nm时，银颗粒–银膜结构对面外分量更敏感，而金颗粒−银膜结构对面内分量和面外分量的收集效率相近。在实验中，将银和金纳米颗粒同时放置在薄银膜之上，如图14（a）所示，当线偏振光作为激发光时得到的扫描图案见图14（d），银颗粒的对应的随偏振方向排布的两个光斑，与图14（e）中计算得到的面外分量强度分布吻合；金颗粒的扫描图案与图14（f）中计算得到的面内分量强度分布吻合，证明银颗粒−银膜结构可以对面外电场分量表征，而金颗粒−银膜结构可以对面内电场分量表征。

2.2 双模波导探针同时表征三种正交偏振

在研究颗粒与光场的响应基础上，再充分利用波导基底模式支持特性可以为聚焦场表征提供一个新的自由度。基于这个思想，通过精心设计基底结构，可以实现多种表征功能。使用氧化铝−金结构的双模波导探针，该波导的设计同时支持横电（TE）和横磁（TM）模式^[31]。如图15（a）~（b）所示，当激光紧聚焦在PS颗粒上，散射光满足波导波矢匹配条件的部分耦合进入波导，并在波导薄膜激发角辐射进入波导下方的油浸物镜一侧，类似于SPCE的命名方式，称这个现象为波导模式耦合辐射（waveguide mode coupled emission，WMCE）。因波导同时支持TM和TE两种模式，所以下方共有两套辐射亮环分布在NA>1的范围，同时NA<1的范围内是是透射光斑，如图15（h）。所以此方法可以把入射光和探测信号自然分离开，从而有较高的信噪比和探测自由度。图15（c）为计算得到的波导支持的TM和TE模式的透射系数。图15（d）~（g）分别给出了x、y、z取向以及圆极化电偶极子透过此波导后再收集物镜后焦面的辐射环。其中，x、y取向的电偶极子的远场辐射同时到达TM、TE环，而TM模式z取向电偶极子只有TM环的远场辐射。所有的电场均通过颗粒由这几种偶极辐射组合在后焦面处，所以通过图15（h）标注的几个位置的相对强度和对应关系即可同时重构出聚焦场的x, y, z 3个电场分量。图16（a）为其测量的角向偏振光的3个分量，与图16（b）的计算结果高度吻合，没有面外分量；图16（c）~（d）为其测量的径向偏振光的3个分量，与图16（d）的计算结果高度吻合，面外分量占主导地位。以上实验结果证明了此方法的精确性和高效性。

2.3 波导结构调制对磁场分量的选择性提取

针对紧聚焦磁场分量的表征，采用硅纳米颗粒结合氧化铝−金波导结构的方法。氧化铝−金结构的波导衬底的存在会影响硅颗粒的散射特性，图17（b）~（e）显示计算的不同入射情况下的WMCE辐射谱。其中图17（b）~（c）是对应于面内、面外磁场分量在TE型波导的结果，图17（c）~（e）是对应于面内、面外磁场分量在TM型波导的结果。进一步采用磁偶极子模型来模拟不同极化情况膜结构衬底对耦合辐射的影响，在波导结构表面分别放置水平、垂直和自旋的磁偶极子模拟计算产生WMCE的远场傅里叶域辐射图，如图17（a）所示。图17（f）~（g）中面内偶极子引起的WMCE被TE型波导强烈抑制，而高效地耦合到TM型波导；图17（h）~（i）中面外偶极子的情况正好相反。垂直旋转偶极子在TE型波导上引起的WMCE呈现特定的单向性，如图17（j）所示，通过改变两偶极子的振幅比可以优化消光比。与先前报道^[32]的相比，这是光学自旋霍尔效应在磁偶极子与TE型波导耦合方面的另一种表现。然而，在TM型波导上的旋转磁偶极子，如图17（k）所示则没有观察到这种现象，这是因为垂直振动的磁偶极子耦合到TM型波导的效率非常低，如图17（i）所示。综上所述，不同极化方向的磁偶极子对于TE型和TM型波导的耦合效率变化很大，并且表现出很强的偏振依赖性。

实验上，将直径为170 nm的硅颗粒固定在TE型和TM型波导上，扫描出紧聚焦角向偏振光APB的强度分布图。图18（a）~（b）计算了两种不同基底以及横向和纵向磁场分量的WMCE效率。对于633 nm的光波长（绿色虚线），图18（a）中可见TE型结构明显对纵向磁场更敏感，而图18（b）中的TM型结构对横向磁场更敏感。利用两种模式的波导结构，分别获得了聚焦APB的面内和面外磁场强度分布如图18（c）~（d）所示，与图18（e）~（f）的理论计算结果吻合。

3 国内外基于纳米颗粒的近场表征技术

除了本课题组，德国的Gerd Leuchs 教授和Peter Banzer教授的课题组也长期致力于基于纳米颗粒的光场表征技术。2014年他们提出利用金纳米颗粒作为近场耦合探针，通过一套共聚焦系统，将聚焦光场的近场信息耦合到信号收集物镜的后焦面，利用对后焦面光强分布的进一步计算，重构出颗粒的散射场，从而倒推出入射光场的分布^[34]，如图19（a）。这种方法第一次实现了近场光场的全部矢量信息和相位获取，该方法的核心是基于Mie散射理论的重构算法。在此工作基础上，该课题组在2015年和2018年分别实现了聚焦矢量光场电场分量的横向自旋表征以及电磁场横向自旋的同时表征^[35-36]，如图19（b）。此外，利用硅纳米颗粒的磁场响应特性，清华大学的白本锋教授课题组在2018年提出将硅纳米颗粒组装到光纤端面进行TE模式的倏逝波进行了磁场分量的表征^[37]，如图19（c）。并进一步从理论上解释了开口环形探针和硅纳米颗粒探针在成像原理上的区别^[38]。白教授的工作为纳米颗粒作为近场探针的一种形式提供了理论依据，并指明了拓展纳米颗粒近场探针使用场景的方向。

4 总结与展望

本文详细介绍了利用纳米颗粒作为近场探针的一系列工作，做到了对近场光场多分量的表征。作为一种特殊的散射式近场探针，可以充分利用米散射理论和方向性辐射，通过精心设计纳米颗粒的尺寸、材料以及波导的结构，实现对SPP光场、紧聚焦光场的高精度表征，总结见表1。纳米颗粒的近场表征技术展现出对诸多近场光场独有现象的表征能力，包括利用金属、高折射率介质颗粒对紧聚焦光场的电场、磁场分量的自旋−轨道转化过程的表征^{[2, 22, 27, 39]}；以及利用纳米颗粒作为近场探针，并结合自制的自旋分辨近场扫描光学显微镜实现对光频电场、磁场构成的斯格明子、半子拓扑结构的复杂自旋分布的表征^{[28, 40-47]}。基于纳米颗粒的近场表征技术对近场光场多参量的表征能力是目前近场光学显微技术所不具备的优势。其探针易于制备，较简单的系统结构，为近场光学领域的研究提供了一种高效的研究工具。在未来，一方面计划继续探索对近场光场的相位乃至能流的探测能力，另一方面计划探索把纳米颗粒和波导结构集成到光纤端面构造适用范围更加广泛的探针，从而实现对人工微结构等复杂表面的局域近场光的探测。